Физика ядерной медицины
 Скачать 9.62 Mb.
|
Сцинтилляционные детекторы и системы регистрации
Радионуклиды обладают двумя принципиальными особенностями, которые их делают привлекательными как трассеры. Первое, масса радиоактивного вещества, необходимая для клинических исследований очень мала (обычно меньше, чем 10-10 моля), поэтому добавление радиотрассера не приводит к заметному возмущению в исследуемом органе. Второе, фотоны, испускаемые при радиоактивном распаде таких веществ, имеют достаточно высокую энергию, чтобы выйти из тела и быть зарегистрированными каким-либо прибором. Это позволяет осуществлять неинвазивный мониторинг поступления, распределения и выведения радиотрассеров. Для реализации такого мониторинга необходимо иметь соответствующую аппаратуру. Идеальный детектор γ-излучения должен обладать многими свойствами, в том числе следующими:
Этим требованиям в комплексе наилучшим образом отвечают сцинтилляционные детекторы, и в особенности йодистый натрий, активированный таллием (NaI(Tl)).
Сцинтиллятором называется вещество, которое испускает световое излучение при поглощении энергии частиц ионизирующих излучений. Большая часть сцинтилляторов, применяемых для регистрации x-лучей и фотонов, являются твердыми веществами, хотя имеется и ряд жидких органических сцинтилляторов, применяемых в основном для регистрации низко энергетического β-излучения. В этом разделе речь пойдет, главным образом, об неорганических сцинтилляторах. Сцинтилляции возникают в кристаллических структурах. Механизм возникновения сцинтилляций хорошо описывается при помощи зонной теории твердого тела. В одиночном атоме энергетические уровни, занимаемые электронами, имеют малую ширину и отделены друг от друга (рис. 2.8,а). В чистом кристалле энергетические состояния электронов определяются уже структурой кристалла. В кристалле образуется валентная непрерывная зона, которая при нормальных условиях полностью заполнена электронами, и непрерывная зона проводимости, которая обычно не заполнена. Последняя зона расположена выше первой и отделена от нее запрещенной зоной энергии. Любые дефекты в кристалле, такие как атомы примеси или свободные места в решетке, могут создавать в отдельных точках внутри кристалла уровни энергии в запрещенной зоне (рис. 2.8,б). Когда электроны в нижней зоне поглощают достаточно энергии (например, при взаимодействии с фотоном), то они переходят в возбужденное состояние и в результате могут перейти в зону проводимости. Электроны могут снять возбуждение и вернуться обратно в валентную зону. При этом электронов будет освобождаться энергия, равная ширине запрещенной зоны. Эта энергия может диссипироваться различными способами, одним из которых является испускание фотона с энергией равной ширине запрещенной зоны (рис. 2.8,г). Если данная энергия попадает в интервал видимого света, то такой материал называется сцинтиллятором. Хотя чистый кристалл йодистого натрия является сцинтиллятором, количество света, образующегося в нем при комнатной температуре, очень небольшое. Однако, если в кристалл добавлено небольшое количество таллия, структура уровней изменяется, и внутри запрещенной зоны создаются новые энергетические уровни, известные как ловушки. Эти ловушки очень сильно увеличивают вероятность диссипации энергии, поглощенной в кристалле при взаимодействии фотонов, через сцинтилляции. По этой причине таллий называют активатором, а новые энергетические уровни - активационными центрами. Желательными качествами сцинтиллятора являются высокие атомный номер и плотность, высокий выход света, хорошая прозрачность, низкий коэффициент преломления, малое время высвечивания, стабильность и невысокая стоимость. Высокий атомный номер и плотность необходимы для эффективного поглощения γ-излучения. Высокий световой выход, хорошая прозрачность и низкий коэффициент преломления нужны для хорошего энергетического разрешения. Длительность высвечивания сцинтилляции определяет максимально допустимую скорость счета детектора. Немногие кристаллы обладают полным набором таких свойств. В таблице 2.1 приводятся характеристики наиболее часто используемых сцинтилляторов.  Рис. 2.8. Энергетические уровни в твердом теле: (а) – дискретные энергетические уровни отдельного атома; (б) – структура энергетических уровней в твердом кристалле; (в) – энергия, поглощенная в кристалле при взаимодействии с фотоном, идет частично на перевод возбужденного электрона из валентной зоны в зону проводимости; (г) – при переходе электрона из возбужденного состояния в невозбужденное испускается фотон с энергией равной ширине запрещенной зоны Йодистый натрий, активированный таллием, начал широко применяться в пятидесятых годах прошлого века в ядерной физике. У кристаллов Na(Tl) 13 % поглощенной энергии испускается в виде световых фотонов, что является очень хорошим показателем. Его эффективный атомный номер равен 50, плотность 3,67 г/см3. Он имеет высокую эффективность регистрации для фотонов с энергией ниже 200 кэВ и может выпускаться различных размеров и формы (диаметр от 1 до 60 см). Вместе с тем, Na(Tl) обладает ограниченной механической прочностью, имеет тенденцию к растрескиванию при изменении температуры со скоростью выше, чем 5 градусов/час, является гигроскопичным. Поэтому этот кристалл требует прочной герметической оболочки. Кроме того его коэффициент преломления выше, чем у стекла, поэтому на границе между кристаллом и стеклом используется специальная оптическая смазка. Таблица 2.1. Характеристики неорганических сцинтилляторов, наиболее часто применяемых в ядерной медицине и ПЭТ
Йодистый натрий не является лучшим сцинтиллятором для регистрации высокоэнергетического γ-излучения, такого как фотоны с энергией 511 кэВ, возникающие при аннигиляции позитронов в установках для ПЭТ.
Энергия фотонов, поглощенная в детекторе, для последующего анализа преобразовывается в электрический сигнал или импульс. Амплитуда этих импульсов служит измерителем количества поглощенной энергии, а время поступления импульса используется в схемах совпадения. Преобразование световых вспышек в сцинтилляторе в электрический импульс производится с помощью фотоэлектронных умножителей (ФЭУ). Основными частями ФЭУ являются фотокатод и серия динодов (рис. 2.9).  Рис. 2.9. Фотоэлектронный умножитель, конвертирующий вспышку света из сцинтиллятора в электрический импульс Для использования в сцинтилляционном методе наиболее удобны ФЭУ, фотокатоды которых нанесены на плоский торец колбы. Полупрозрачный фотокатод может наноситься непосредственно на стекло колбы или на прозрачную металлическую подложку. Поступающие из сцинтиллятора световые фотоны выбивают из фотокатода электроны. Последние ускоряются в электрическом поле между фотокатодом и первым динодом. Энергии электронов оказывается достаточно для вырывания из динода нескольких электронов на каждый упавший на динод электрон. Эти электроны, в свою очередь, ускоряются в электрическом поле между первым и вторым динодом и умножают число электронов, вырываемых из второго динода. Далее процесс повторяется на следующих динодах. Результирующий заряд собирается анодом. Общий коэффициент усиления ФЭУ зависит от приложенной разницы потенциалов и в типичном варианте он равен 106. Амплитуда импульса пропорциональна числу первичных световых фотонов, упавших на фотокатод, т.е. пропорциональна энергии излучения, поглощенной в сцинтилляторе. Вместе с несомненными достоинствами ФЭУ имеют ряд недостатков. Они достаточно громоздки, чувствительны к изменениям температуры, влажности, магнитным полям и довольно дорогие. В некоторых сцинтилляционных детекторах вместо ФЭУ используются твердотельные детекторы фотонов, как например, лавинные диоды. Импульс, генерируемый ФЭУ, должен иметь достаточную мощность для прохождения по коаксиальному кабелю к другим электронным устройствам. Поэтому он сначала поступает в предусилитель (рис.2.10). Предусилитель согласовывает выходное сопротивление ФЭУ и передающего коаксиального кабеля. Далее импульс попадает в основной усилитель, который увеличивает амплитуду импульса и корректирует его форму, делая ее более удобной для амплитудного анализа. Импульс, приходящий от предусилителя имеет быстрое нарастание и медленный спад. Усилитель расширяет импульс и усиливает его. Амплитудный анализатор далее сравнивает амплитуду импульса с регулируемыми верхним и нижним значениями амплитудного окна. Если импульс попадает внутрь окна, то анализатор выдает стандартизованный логический импульс, который поступает на пересчетное устройство и измеритель скорости счета. В настоящее время вместо одноканальных анализаторов импульсов обычно используются многоканальные амплитудные анализаторы.  Рис. 2.10. Электроника сцинтилляционного детектора
Кристаллы NaI(Tl) обладают достаточным энергетическим разрешением для измерения спектрального распределения γ-излучения, испускаемого радионуклидами. Энергии фотонов в типичных для ядерной медицины случаях находятся в интервале от 30 кэВ до 1.0 МэВ. Напомним, что основными эффектами взаимодействия фотонов с веществом кристалла в данной энергетической области являются фотоэлектрическое поглощение и комптоновское рассеяние. При фотоэлектрическом поглощении электрон, находящийся в 80 % случаев на К-оболочке, вырывается из атома с энергией, равной энергии фотона минус энергия связи электрона на оболочке. Место электрона быстро занимает электрон с выше расположенной оболочки, и при этом испускается характеристическое излучение с энергией, равной разности энергий связи электронов на оболочках. Это излучение тоже может поглотиться в кристалле. Сечение процесса пропорционально Z3 и (1/Eγ)3. Так как эффективный атомный номер кристалла достаточно высок (см. табл. 2.1), фотоэлектрическое поглощение играет важную роль в рассматриваемом диапазоне энергий, а для Eγ ≤ 300 кэВ является доминирующим эффектом. При комптоновском рассеянии электрону передается только часть энергии фотона, величина которой зависит от угла рассеяния. С увеличением угла рассеяния доля передаваемой электрону энергии увеличивается, но никогда не происходит полной передачи энергии. Сечение эффекта, отнесенное к одному электрону, приближенно не зависит от Z и линейно уменьшается с увеличением энергии фотонов.
При спектрометрии моноэнергетического γ-излучения в многоканальном анализаторе (или другом регистрирующем устройстве) создается амплитудное распределение поступающих от детектора (через усилитель) импульсов, которое обычно называют аппаратурной линией. Аппаратурная форма линии сцинтилляционного спектрометра имеет достаточно сложный характер, что связано с особенностями взаимодействия фотонов с веществом. С помощью калибровки (см. далее) амплитудная шкала связывается с поглощаемой в кристалле энергией излучения. Фотопик. Наиболее заметной и важной часть амплитудного распределения импульсов при спектрометрии моноэнергетических фотонов (форма линии) является фотопик (рис. 2.11). Он соответствует полному поглощению энергии фотона в кристалле. Положение максимума этого пика в энергетической шкале спектрометра определяет энергию измеряемого излучении.  Рис. 2.11. Распределение амплитуд импульсов при спектрометрии сцинтилляционным спектрометром с кристаллом NaI(Tl) размером 2,5 х 2,5 см2 моноэнергетических фотонов с энергией Eγ = 0,765 МэВ Помимо фотопоглощения, тот же результат может дать многократное рассеяние фотонов в кристалле, так как часть γ-квантов, первоначально претерпевших в кристалле многократное рассеяние, может затем испытать фотоэлектрическое поглощение. Спектр импульсов, обусловленных многократным рассеянием с последующим фотопоглощением, также имеет форму пика и неотделим от спектра фотоэлектронов. Поэтому фотопик часто называют пиком полной энергии. Площадь под этим пиком служит мерой интенсивности излучения. Вклад многократного рассеяния в пик полной энергии увеличивается с увеличением размера кристалла и зависит от коллимации падающего излучения и его энергии. Для характеристики спектрометра с этой точки зрения вводится величина, называемая фотоэффективностью спектрометра. Она определяется как отношение числа импульсов, зарегистрированных в пике полной энергии к числу фотонов, упавших за тоже время на поверхность кристалла. Произведение фотоэффективности на геометрическую эффективность определяет светосилу спектрометра. Комптоновское плато (распределение). Часть фотонов, падающих на кристалл, испытает комптоновское рассеяние и после него выходит из кристалла взаимодействий. Энергия, передаваемая при этом электронам и поглощаемая в кристалле, зависит от угла рассеяния. В результате образуется так называемое комптоновское распределение или плато (рис. 2.11 и 2.12). Максимальная энергия комптоновских электронов соответствует рассеянию фотона на 180о и равна  (2.4)где Eβ и Eγ – энергии комптоновского электрона и начальная энергия фотона в единицах mec2. Эта максимальная энергия соответствует высокоэнергетическому краю распределения При небольших размерах кристалла для вычисления спектра комптоновских электронов для фотонов с энергией не менее 150 кэВ в первом приближении можно использовать формулу Клейна-Нишины-Тамма:  (2.5)где dσ/dE – число комптоновских электронов (на электрон мишени) с энергией Eβ на единичный энергетический интервал; ro = 2,818·10-13 – классический радиус электрона. Согласно формуле (2.5) комптоновское распределение должно иметь резкий подъем вблизи своей максимальной границы. Однако в аппаратурной форме линии этот подъем сглаживается за счет многократного рассеяния фотонов и конечного энергетического разрешения спектрометра. Обратное рассеяние. В аппаратурном спектре высокоэнергетичных фотонов в области энергий 150 ÷ 200 кэВ над непрерывным комптоновским плато имеется небольшой пик (см. рис. 2.11), связанный с процессом обратного рассеяния фотонов. Близлежащие к кристаллу части ФЭУ и конструкционные элементы являются источниками рассеянного излучения, часть которого может быть зарегистрирована детектором. Пики утечки. Кроме фотонов, выходящих из кристалла после комптоновского взаимодействия, имеются и другие пути выхода из кристалла, которые приводят к образованию в спектре дискретных пиков. Эти пики называют пиками утечки. Такой дополнительный пик создается при фотоэлектрическом поглощении фотонов. Сопровождающее этот эффект характеристическое излучение имеет изотропное распределение и в основном поглощается в кристалле. Однако часть характеристических фотонов, образующихся около поверхности кристалла, покидает кристалл без взаимодействия. Это приводит к образованию небольшого дополнительного пика, называемого йодным пиком утечки и отстоящего от фотопика на расстоянии 28 кэВ (рис. 2.12,а). Заметен этот пик только при регистрации фотонов с энергией ≤ 100 кэВ.  Рис. 2.12. Особенности аппаратурной формой линии сцинтилляционного спектрометра, связанные с утечкой характеристического излучения йода (а) и характеристическим излучением свинцовой защиты (б) Другой вид пиков утечки возникает при регистрации высокоэнергетических фотонов (Eγ > 1,02 МэВ). При этих энергия возможно образование пар и один или два фотона с энергией 511 кэВ, образующиеся в результате аннигиляции позитрона, могут покинуть кристалл без взаимодействия. Как следствие, образуются два дополнительных пика, отстоящие от фотопика на расстоянии 0,511 и 1,02 МэВ. Характеристическое излучение. Обычно большинство сцинтилляционных детекторов для уменьшения фона окружаются свинцовой защитой. Фотоэлектрическое поглощение фотонов в свинце может сопровождаться испусканием характеристического излучения с энергией 80 кэВ. Если это излучение образуется близко к внутренней поверхности свинцовой защиты и недалеко от кристалла, то имеется вероятность его регистрации спектрометром. Отсюда и возможное появление в спектре пика вблизи энергии 80 кэВ (рис. 2.12.б). Характеристическое излучение испускается также радионуклидами, распад которых происходит через захват электрона. Тогда на внутренней оболочка образуется вакансия и ее заполнение сопровождается эмиссией характеристического излучения. В результате в спектре появляются дополнительный пик, который при небольшой вероятности распада через испускание γ-излучения может оказаться даже доминирующим. Суммарные пики совпадения. Если два фотона поглощаются в кристалле в пределах короткого временного интервала (меньше временного разрешения спектрометра), то в аппаратурном спектре появляются импульсы, амплитуда которых соответствует сумме амплитуд. Как результат в спектре образуется пик соответствующей энергии, равной сумме энергий "совпавших" при регистрации фотонов (рис. 2.13).  Рис. 2.13. Спектральное распределение с пиком совпадения, наблюдаемое на сцинтилляционном спектрометре с кристаллом NaI(Tl) Пики совпадения в наблюдаемом спектре появляются по разным причинам: а) фотоны могут быть испущены в каскадном распаде (111I); б) эмиссия фотона и характеристического кванта при электронном распаде (125I); в) измерения с источником высокой активности. Наиболее часто пики совпадения наблюдаются у спектрометров колодезного типа.
Сцинтилляционные детекторы с кристаллом NaI(Tl) используются в разнообразной аппаратуре и для разных целей, вместе с тем имеется ряд характеристик, имеющих важное зачение во всех приложениях. К ним относятся энергетическое разрешение, линейность, калибровка по энергии, эффективность детектирования и допустимая скорость счета. Рассмотрим их более подробно. Энергетическое разрешение. В силу статистической флуктуации числа электронов, освобождаемых на фотокатоде, и коэффициента усиления ФЭУ амплитуды импульсов сцинтилляционного детектора при одинаковой величине поглощенной энергии в кристалле не является одинаковыми. Кроме того свой вклад вносит неравномерное распределение активатора по объему кристалла, вариация в коэффициенте отражения отражателя и в условиях отражения на границе между кристаллом и окном ФЭУ. В результате при одной и той же поглощенной в аппаратурном спектре создается пик не в виде монолинии, а в виде непрерывного распределение импульсов по амплитудам (рис. 2.14). Обычно это распределение близко к нормальному распределению. Расширение пика измеряется в кэВ на половине высоты пика (W1/2) и количественно описывается с помощью понятия "энергетическое разрешение" детектора, R, рассчитываемого по следующей формуле:  (2.6)где Eγ – поглощенная энергия фотонов в кэВ. При увеличении энергии энергетическое разрешение сцинтилляционного детектора улучшается приближенно по закону R E-1/2. В типичном случае для фотонов с энергией 662 кэВ (137Cs) энергетическое разрешение 7 %.  Рис. 2.14. К определению понятия "энергетическое разрешение" Калибровка спектрометра. Так как у сцинтилляционных детекторов наблюдается пропорциональность между амплитудой импульса и поглощенной в кристалле энергией фотонов, то возможна калибровка амплитудного анализатора импульсов в единицах энергии. Обычно анализатор имеет специальный регулятор для подстройки нижнего уровня дискриминации и второй регулятор для установки энергетического окна. Во многих случаях удобно калибровать многоканальный анализатор при расположении переключателя усиления на 1, так чтобы нижний уровень дискриминации точно соответствовал 1 кэВ энергии. В работе [3] это рекомендуется делать следующим образом:
Энергетическая линейность. Пропорциональность амплитуды сцинтилляционного сигнала поглощенной энергии фотонов выполняется не во всем возможном интервале изменения энергии фотонов по причине существования некоторой нелинейности спектрометра. Например, если переключатель усиления находится на 1, то вряд ли, чтобы оба пика как от низкоэнергетичных фотонов (таких как 30-кэВ от 125I), так и от высокоэнергетичных фотонов (таких как 662-кэВ от 137Cs) оказались в ожидаемых (исходя из предполагаемой линейности) местах (каналах). Таким образом, если для не очень сильно отличающихся энергий фотонов линейность энергетической шкалы спектрометра практически существует, то при анализе спектров радионуклидов, испускающих фотоны в очень широком интервале энергии, этот вопрос требует специального рассмотрения. Эффективность детектора. Эффективность детектора определяется количественно с двух позиций: а) как доля регистрируемых фотонов от количества упавших на кристалл и б) как доля регистрируемых фотонов от количества испущенных источником. В первом случае эта величина связана с внутренней (физической) эффективностью детектора или эффективностью регистрации, а во втором – как зависит как от внутренней так и от геометрической эффективности. Геометрическая эффективность. Плотность потока и интенсивность γ-излучения, испускаемого точечным изотропным источником, в неослабляющей излучение среде (воздух при не очень больших расстояниях можно считать такой средой) подчиняется закону обратных квадратов, что является прямым следствием прямолинейного распространения фотонов. Если такой источник испускает Q фотонов в единицу времени, то на расстоянии rплотность потока равна  (2.7)Пусть на поверхности сферы радиусом r, в центре которой находится точечный изотропный источник, имеется детектор площадью S. Доля фотонов, падающих на поверхность детектора прямо пропорциональна площади, которую занимает детектор на поверхности сферы (рис. 2.15,а). Геометрическая эффективность для этого случая определяется как  (2.8) где η – угол между поверхностью сферы и детектором. Если нормаль к поверхности детектора направлена прямо на источник, то θ = 0.  Рис. 2.15. К расчету геометрической эффективности источника Геометрическая эффективность может быть увеличена как за счет увеличения площади детектора, так и за счет уменьшения расстояния между источником и детектором. Максимальной величины геометрическая эффективность достигает для детекторов с колодцем в кристалле, куда и помещается источник. Уравнение (2.15) не подходит для небольших расстояний между детектором и источником. В такой геометрии для источника, находящегося на геометрической оси, геометрическая эффективность детектора определяется по формуле:  (2.9)где θ0 – угол между лучом к краю детектора и геометрической осью ; R и h – радиус детектора и расстояние от источника до детектора соответственно (рис. 2.15,б). Физическая эффективность. Физическая эффективность или эффективность регистрации, εγ, определяется как отношение числа зарегистрированных детектором фотонов к числу упавших на детектор фотонов или как доля от упавших на детектор фотонов, которые регистрируются детектором. Если фотоны падают нормально на торцовую поверхность цилиндрического кристалла толщиной t, то физическая эффективность можно рассчитать по формуле:  (2.10)где μ – линейный коэффициент ослабления материала кристалла. На практике, как отмечалось в разделе 2.4.2, часто применяется понятие фотоэффективности детектора, εф. С увеличением энергии фотонов μ для кристалла NaI(Tl) быстро уменьшается, поэтому для сохранения требуемых значений εγ и εф необходимо увеличивать толщину кристалла. Мертвое время. Преобразование поглощенной энергии фотона в электрический импульс происходит не мгновенно. Каждое событие для своего завершения требует определенного конечного временного интервала. Аналогичная ситуация имеет место и в электронном тракте спектрометра, т.е. формирование и амплитудный анализ каждого импульса требует определенного времени для процессинга. Временной интервал между приходом соседних событий, необходимый системе для корректной их обработки, обычно называют мертвым временем. Если же следующее событие происходит до того как закончилась обработка предыдущего события, то, с точки зрения, результирующего поведения системы классифицируются на два вида: непарализуемая система и парализуемая. В первом случае информация о событии просто теряется, но это не влияет на процессинг первого события. К таким системам относятся усилитель, анализатор импульсов и счетчики. В парализуемой системе не происходит восстановления ее чувствительности до тех пор, пока не закончится процессинг. Таким образом, если события приходят слишком быстро, детектор не может никогда восстановиться и фактически прекращает работу. Кристалл NaI(Tl) относится к парализуемым системам. Если интенсивность падающих фотонов слишком высока, то кристалл начинает светиться непрерывно. Поэтому, с точки зрения допустимой скорости счета, лимитирующим звеном в спектрометре является кристалл. Программа "Гарантии качества". Для контроля корректности работы спектрометра рекомендуется регулярно выполнять ее тестирование. Ежедневно следует проверять по положению фотопика калибровку и чувствительность детектора. Для этого лучше использовать радионуклиды с большим периодом полураспада, такие как 137Cs или 129I. Значения высокого напряжения и коэффициента усиления, необходимые для установки пика в нужном месте, и количество зарегистрированных импульсов от источника и фона в стандартной геометрии за несколько фиксированных временных интервалов целесообразно записывать в рабочую тетрадь. Отклонение этих данных от установленных величин служат указанием на возникновение проблем, требующих корректировки. Ежеквартально следует проверять энергетическое разрешение и выполнение χ2- критерия. Энергетическое разрешение обычно контролируют, используя 662-кэВ линию от 137Cs. Обычно оно находится вблизи 7 %. Уменьшение разрешения указывает на проблемы с электроникой, или сочленением кристалла и ФЭУ, или пожелтением кристалла. Тест на χ2- критерий является статистической мерой корректности работы установки. Для тестирования выполняется не менее 10 измерений. Число импульсов в каждом измерении должно примерно соответствовать типичным клиническим значениям. Значения χ2 рассчитываются по формуле:  (2.11)где N – число измерений;  Далее из таблиц определяется вероятность получения конкретного значения χ2 для данного количества измерений N. Если эта вероятность находится между 0,1 и 0,9, то аппаратура функционирует правильно, обратном случае свидетельствует о неисправности установки.
Система детектирования, описанная выше, предназначена для регистрации некоррелллированных фотонов. Аннигилляционные фотоны, испускаемые при аннигилляции позитронов, рождаются одновременно и лежат практически на одной прямой. Поэтому, применяя детектирование совпадений с помощью противоположно расположенных детекторов, можно достаточно точно получить пространственную локализацию мест аннигиляции позитронов (рис. 2.16). Так как аннигилляционные фотоны имеют относительно высокую энергию (0,511 МэВ), то для их уверенной регистрации требуются сцинтилляторы с высоким атомным номером и плотностью. Учитывая, что таким детекторам приходится часто работать при высокой интенсивности падающего на них излучения, то весьма желательно, чтобы эти системы имели бы также малое мертвое время.  Рис. 2.16. Схема установки для детектирование совпадений Эффективность регистрации совпадений. Для детектирования совпадений необходимо, чтобы аннигилляционные фотоны были зарегистрированы в противоположных детекторах. Так как взаимодействие фотонов в каждом детекторе являются независимыми событиями, эффективность регистрации совпадения равняется произведению эффективности детектирования в отдельных детекторах. Пусть эффективность детектирования каждого детектора равна 0,5, тогда эффективность регистрации совпадения будет равна только 0,25. Поэтому в установках для регистрации совпадений желательно иметь индивидуальные физические эффективности близкими к единице. Так как эффективность детектирования кристаллами NaI(Tl) фотонов с энергией 0,511 МэВ является умеренной, то их все чаще заменяют в подобной аппаратуре более эффективными сцинтилляторами, такими как BGO, LSO, GSO. Скорость высвечивания сцинтиллятора. Кроме высокой эффективности к сцинтилляторам, используемым в установках для детектирования совпадений, предъявляется также требование короткого времени высвечивания сцинтилляции. Дело в том, что детекторы в таких установках не окружаются свинцовой защитой, так как пространственная локализация события производится на основе регистрации совпадений. В результате детекторы находятся в условиях высокой плотности потока падающего на них γ-излучения и для уверенного детектирования всех событий необходимо, чтобы время высвечивания сцинтилляций не являлось лимитирующим фактором. Такие сцинтилляторы, как NaI(Tl) и BGO принадлежат к медленным сцинтилляторам с временем высвечивания больше 200 нс. У сцинтилляторов LSO и GSO время высвечивания значительно короче (меньше 60 нс), поэтому они способны работать при существенно больших скоростях счета. Для уменьшения числа случайных совпадений, когда одновременно регистрируемые фотоны не являются результатом аннигиляции одного и того же позитрона, желательно работать с небольшим временным окном совпадений. Величина этого параметра у кристаллов NaI(Tl) и BGO находится в интервале 10 – 15 нс, в то время как у LSO и GSO этот интервал равен 5 – 8 нс. В результате по совокупности свойств применение кристаллов LSO и GSO позволяет значительно уменьшить вклад ложных событий совпадений. Время пролета. Рассмотренные выше лимитирующие свойства сцинтилляторов позволяли до последнего времени производить ПЭТ сканеры с неопределенностью в фиксации времени совпадений событий в пределах от 5 до 15 нс. При таком временном разрешении, используя метод измерения времени пролета, невозможно получить полезную информацию о локализации положения источника между детекторами. Причина в том, что скорость движения фотонов 30 см/нс, поэтому подобная временная неопределенность приводит к пространственной неопределенности больше, чем 150 см. Применение более быстрых сцинтилляторов и специальной электроники позволяет уменьшить окно детектирования совпадений до нескольких сотен пикосекунд (в последнее время ширину окна удалось еще больше сократить). На этом уровне, применяя методику измерения разности во времени попадания фотонов в два детектора, удалось уменьшить неопределенность в локализации источника до 10 см и меньше. Использование данных о времени попадания фотонов в детектор позволяет также при ПЭТ визуализации существенно улучшить отношение сигнал/шум. Разработка новых видов более быстрых сцинтилляторов даст возможность добиться еще большего прогресса в этом направлении. К таким сцинтилляторам можно отнести бромид лантана (LaBr3).
Счетчик с колодцем представляет собой кристалл NaI(Tl), в центре которого сделано специальное отверстие (колодец). Исследуемый источник, находящийся в закрытом контейнере (пенале), помещается внутрь этого отверстия (рис. 2.17), чем достигается максимальная геометрическая эффективность. Размеры кристаллов, применяемых в таких детекторах, как правило, являются достаточно большие (5 × 5 или 7,5 × 7,5 см2), что обеспечивает и высокую физическую эффективность. Обычно такие детекторы используются для абсолютных измерений активности разнообразных проб. Для увеличения пропускной способности установки оснащаются специальными устройствами для автоматической транспортировки проб  Рис.2.17. Геометрия детектора колодезного типа Потери из-за мертвого времени. Конечное временное разрешение кристалла NaI(Tl) приводит к частичной потери в количестве зарегистрированных фотонов. Эти потери становятся особенно значимыми при измерениях образцов, активность которых варьируется в широких пределах. Когда проводится определение активности образцов, содержащих коротко живущий радионуклид, то один из возможных вариантов уменьшения потерь состоит в откладывании начала измерений до тех пор пока активность не снизится до приемлемого уровня. Если принять ширину импульса после усиления равной 5 мкс, то 10 % потери будут наблюдаться при скорости счета 2·104 импульсов в секунду Объем проб. Общий объем и геометрия исследуемых проб должны поддерживаться постоянными, так как эффективность детектора и коэффициент самопоглощения излучения зависят от распределения источника в колодце кристалла. Коэффициент самопоглощения может стать достаточно значимым для низких энергий фотонов, поэтому при измерениях большой партии образцов следует следить за однородностью и объемом вещества в контейнерах. Фоновое излучение. При измерении небольших активностей фоновое излучение, источники которого находятся вне колодца, может существенно повлиять на точность результатов. Поэтому для уменьшения фона кристалл NaI(Tl), как правило, окружается защитой из свинца толщиной несколько сантиметров. Если образец требует для своего измерения продолжительного времени, то рекомендуется провести несколько проверок скорости счета от фонового излучения. Динамический диапазон. Величина активности, которую можно с хорошей точностью измерить сцинтилляционным счетчиком с колодцем, приближенно находится в интервале 100 пКи – 1 мкКи. Величина нижнего предела ограничивается фоном, а верхнего – потерями из-за мертвого времени счетчика. Если требуемая точность измерений равна 5 %, то максимальная величина измеряемой активности не должна превышать 0,5 мкКи. Минимальное же значение динамического диапазона определяется по формуле  (2.12)где σф – стандартное отклонение скорости счета фона; ε – чувствительность счетчика. |